固体物理第一章第一节 模型及基态性质

《固体物理第一章第一节 模型及基态性质》由会员分享，可在线阅读，更多相关《固体物理第一章第一节 模型及基态性质（41页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。

1、第 一节 模型及基态性质v一、模型v二、单电子本征态和本征能量v三、基态和基态的能量本节主要内容：自由电子气(自由电子费米气体)：自由的、无相互作用的 、遵从泡利原理的电子气。一、索末菲模型1.1 模型及基态性质1忽略金属中电子和离子实之间的相互作用 自由电子假设 (free electron approximation)2 忽略金属中电子和电子之间的相互作用独立电子假设(independent electron approximation)3 价电子速度服从费米狄拉克分布自由电子费米气体 （free electron Fermi gas)4 不考虑电子和金属离子之间的碰撞(No collis

2、ion)由索末菲的假定,金属晶体尽管是复杂的多 体系统,但是对于其中的价电子来说,每一个价 电子都有一个对应的波函数,该波函数可由量子 力学中单电子的定态薛定谔方程得到.下面我们 首先利用量子力学原理讨论温度为零时单电子 的本征态和本征能量,并由此讨论电子气的基态 和基态能量. 二、单电子本征态和本征能量建立单电子的运动方程-薛定谔方程处理该问题的思路：选择一个研究对象 - 简单金属固体利用索末菲模型 - 单电子问题求解薛定谔方程-本征态和本征能量由自由电子气体模型， N 个原子和N 个电子 的多体问题转化为单电子问题。自由电子数目为：N为计算方便,设金属是边长为 L 的立方体， 内有N个原子

3、，一个原子提供1个价电子。则金属的体积: V=L3按照量子力学假设，单电子的状态用波函 数 描述,且满足薛定谔方程。其中：V(r)为电子在金属中的势能，为电子 的本征能量对边长为L 的立方体，在自由电子气体模型下 可设势阱的深度是无限的。取坐标轴沿着立方 体的三个边，则粒子势能可表示为：1.薛定谔方程及其解在自由电子模型下，由于忽略了电子和离 子实、电子和电子之间的相互作用，所以金属 内部的相互作用势能可取为零。因而薛定谔方程变为： - 电子的本征能量 -电子的波函数(是电子位矢 的函数)C 为归一化常数由正交归一化条件：这和电子在自由空间运动的方程一样，方程 有平面波解：所以，波函数可写为：

4、为波矢，其方向为平面波的传播方向的大小与电子的德布罗意波长的关系为 ：把波函数得到电子的本征能量：2. 电子的动量代入薛定谔方程将动量算符作用于电子的波函数得：所以 也是动量算符的本征态3. 电子的速度确定的动量 电子处在态时，电子有相应的能量:边界条件的选取，既要考虑电子的实际运动 情况（表面和内部）；又要考虑数学上可解。4. 波矢 的取值波矢 的取值应由边界条件来确定即电子的能量和动量都有经典对应，但是, 经典中的平面波矢 可取任意实数，对于电子 来说，波矢 应取什么值呢？常用边界条件人们广泛使用的是周期性边界条件（periodic boundary condition),又称为波恩-卡门

5、（Born- von Karman)边条件周期性边界条件驻波边界条件亦即：显然，对于一维一维情形下，相当于首尾相接成环，从而 既有有限尺寸，又消除了边界的存在。三维情形，可想象成L3的立方体在三个方 向平移，填满了整个空间，从而当一个电子运 动到表面时并不被反射回来，而是进入相对表 面的对应点。波函数为行波，表示当一个电子运动到表面时 并不被反射回来，而是离开金属，同时必有一 个同态电子从相对表面的对应点进入金属中来 。周期性边条件恰好满足上述行波的特点， 表明了选取该边条件的合理性将周期性边界条件代入电子的波函数得：Where the quantity nx, ny, nz are any

6、integer以波矢 的三个分量 为坐标轴 的空间称为波矢空间或 空间。5. 波矢空间( -space)和 空间的态密度所以，周期性边条件的选取，导致了波矢 取值的量子化，从而，单电子的本征能量也取 分立值，形成能级。nx, ny, nz 取值为整数，意味着波矢 取值是量 子化的。金属中自由电子波矢：nx, ny, nz 取值为任意整数由于波矢 取值是量子化的，它是描述金属 中单电子态的适当量子数，所以，在 空间中 许可的 值是用分立的点来表示的。每个点表 示一个允许的单电子态。所以，代表点（单电子态）在 空间是均 匀分布的。由波矢的取值特点，可以看出：1) 在波矢空间每个(波矢)状态代表点占

7、有的 体积为：(2) 波矢空间状态密度(单位体积中的状态代表点数):三、基态和基态能量前面得到了索末菲模型下单电子的本征态 和本征能量，那么，如何得到系统的基态和 基态能量呢？1.N 个电子的基态、费米球、费米面电子的分布满足：能量最小原理 和 泡利不 相容原理我们已知在波矢空间状态密度：考虑到每个波矢状态代表点可容纳自旋相反 的两个电子，则单位相体积可容纳的电子数为：我们已知自由电子费米气体的单电子能级的 能量(本征能）N电子的基态(T=0K)，可从能量最低的 =0 态开始，从低到高，依次填充而得到,每个 态 两个电子。在 空间中，具有相同能量的代表点所构成的 面称为等能面，显然，由上式可知

8、，等能面为 球面。( 一定）由于N很大，在 空间中，N个电子的占据区 最后形成一个球，即所谓的费米球（Fermi sphere)。费米球相对应的半径称为费米波矢（Fermi wave vector).用 kF 来表示。在k空间中，把N个电子的占据区和非占据区 分开的界面叫做费米面(Feimi surface)基态时(T=0k)，电子填充的最高能级,称为费 米能级 F基态时(T=0k)，N个电子填满整个费米球，所 以：所以，费米波矢 kF 为:n为电子密度从而，相关的电子的费米能量F 、费米动量pF、费米速度F、费密温度TF等都可以表示为 电子密度n的函数,这也就是前面我们所提到的 自由电子气体

9、模型可用电子密度n来描述，而 且，n是仅有的一个独立参量的原因。对于给定的金属,价电子密度是已知的.由此,我 们可以求得具体的费米波矢、费米能量、费米 速度、费米温度等.计算结果显示费米波矢一般 在108cm-1量级,费米能量为1.515 eV、费米速 度在108 cm/s量级、费米温度在105 K量级.由此，单位体积自由电子气体的基态能量为：考虑到电子数密度很大,因而上述求和可过渡到积分.2. 基态能量自由电子气体的基态能量E，可由费密球内 所有单电子能级的能量相加得到。因子2源于泡利原理变为积分得：代入将得：所以，单位体积自由电子气体的基态能为：考虑到 ：得到：和由此可得每个电子的平均能量

10、为 ：上述求解是在 空间进行的，涉及到矢量积 分，在一些实际问题中，比较麻烦，为此， 人们常把对 的积分化为对能量的积分，从 而引入能态密度。3.能态密度(1)定义:若在能量EE+dE 范围内存在N个单电子 态，则能态密度N(E)定义为： 能量E附近单位能量间隔内，包含自旋的单电 子态数，称为能态密度教材中引入的是单位体积的能态密度，即单 位体积样品中，单位能量间隔内，包含自旋的 单电子态数，用g()表示。显然，能量 +d 范围内存在的单电子 态数为：对于费米球内的自由电子来说，在k空间中 +d 的等能面球壳，分别对应k k+d k.下面计算自由电子气体模型下单位体积的 能态密度。 思路：利用

11、在k空间中波矢密度公式，考虑泡 利原理，求得能量间隔在d 内的单电子态数 目dN 即可。k空间中，k k+d k对应的体积：我们已知在波矢空间状态密度：所以，能量间隔在d 内的单电子态数目dN 为 ：由自由电子的本征能量公式：所以：又 ： 所以，单位体积的能态密度：与电子本征能量 的平方根成正比.能态密度与系统的维度有关，上述结果仅 是三维自由电子气的结果，如果是一维自由电 子气系统，则等能面变为两个等能点；二维自 由电子气系统，则等能面变为等能线，相应的 能态密度为:一维自由电子的能态密度：与电子本征能量 的平方 根成反比. 二维自由电子的能态密度：从统计物理的角度出发,低能激发态被热运动

12、激发的概率比高能激发态大得多.如果低能激发 态的能态密度大,体系的热涨落就强,相应的有 序度降低或消失,不易出现有序相.也就是说,低 能激发态的能态密度的大小影响着体系的有序 度和相变. 三维自由电子体系,在低能态的能态 密度趋于零,因而低温下所引起的热涨落极小, 体系可具有长程序;对一维自由电子体系来说， 在低能态的能态密度很大,而且随能量的降低而 趋于无穷,因而低温下所引起的热涨落极大，导 致一维体系不具长程序.利用单位体积的能态密度，同样可求得自 由电子气在基态时的总能量E(费米球内所有单 电子能级和）和基态时每个电子的平均能量。基态能量：二维自由电子体系的能态密度是常数,介于一 维和三

13、维中间,体系可具有准长程序,而且极易 出现特殊相变,导致新的物理现象.如二维电子 气系统中的量子霍尔效应、分数统计等现象.这和前面的计算结果一致。类似的基态时每个电子的平均能量为：（同 学们课下自己推算）（See P8)由此可以看出即使在绝对零度时电子仍有相当 大的平均能量，这与经典的结果是截然不同的 。按照经典的自由电子气体（Drude)的模型 ，电子在T=0时的平均能量为零。在统计物理中，把体系与经典行为的偏离， 称为简并性(degeneracy). 因此，在T=0K时 ，金属自由电子气是完全简并的。系统简并性的判据是： 因而,只要温度比费米温度低很多,电子气就 是简并的.由于费米能量在几

14、个电子伏特,而 室温下的热扰动能大约为0.026电子伏特,所 以室温下电子气也是高度简并的.需要指出 的是这里电子气简并的概念与量子力学中的 简并毫无关系,量子力学中的简并通常指不 同状态对应相同能量的情形.利用N电子系统的能量表示式可以导出T=0K 时电子气的压强p，并进而求得体弹性模量K的 表达式：电子气的压强： N电子系统的能量:体弹性模量K:本节主要讨论了自由电子费米气体在基态 (T=0K)时的情形.此时,电子分布在费米球内, 且受到泡利原理的制约;当T0K时,随着温度的 升高,系统从基态变成激发态,电子将受到热激 发. 由于基态费米能一般远大于热激发能,室 温下的kBT 大约为0.026 eV。所以热激发只能使 基态费米面附近kBT范围内的很少一部分电子激 发出来.这部分电子激发后,电子的费米能量如 何变化呢?又会影响系统的哪些热性质呢?下节 将给出讨论.T0K在统计物理中，把体系与经典行为的偏离， 称为简并性(degeneracy). 因此，在T=0K时 ，金属自由电子气是完全简并的。这一节主要讨论了自由电子费米气体的单 电子本征能量，以及在基态(T=0K)时自由 电子气体的能量。此时，电子的分布遵从能 量最低原理和泡利原理；当T0K时，电子 将受到热激发，此时，电子的分布如何呢？系统简并性的判据是：